ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ

Превращения ат. ядер при вз-ствии с ч-цами, в т. ч. с g-квантами или друг с другом. Для осуществления Я. р. необходимо сближение ч-ц (двух ядер, ядра и нуклона и т. д.) на расстояние — 10-13 см. Энергия налетающих положительно заряж. ч-ц должна быть порядка или больше высоты кулоновского потенц. барьера ядер (для однозарядных ч-ц =10 МэВ). В этом случае Я. р., как правило, осуществляются бомбардировкой мишеней пучками ускоренных ч-ц. Для отрицательно заряж. и нейтральных ч-ц кулоновский барьер отсутствует, и Я. р. могут протекать даже при тепловых энергиях налетающих ч-ц.

Я. р. записывают в виде: A (a, bcd) В, где А — ядро мишени, а — бомбардирующая ч-ца, b, с, d — испускаемые в Я. р. ч-цы, В — остаточное ядро (в скобках записываются более лёгкие продукты реакции, вне — более тяжёлые). Часто Я. р. может идти неск. способами, напр.:

63Cu (р, n) 63Zn; 63Cu (p, 2n) 62Zn;

63Cu(p, pn) 62Cu; 63 Cu (р, р) 63Cu,

63Cu (р, р') 63Cu* (неупругое рассеяние протонов)

Совокупность сталкивающихся ч-ц в определённом квант. состоянии (напр., р и ядро 63Cu) наз. входным каналом Я. р. Ч-цы, рождающиеся в результате Я. р., в определённых квант. состояниях (напр., n и ядро 63Zn с определённым орбит. моментом и проекцией спинов на выделенное направление) образуют выходной канал Я. р.

Я. р.— осн. метод изучения структуры ядра и его св-в (см. ЯДРО АТОМНОЕ). Я. р. подчиняются законам сохранения электрич. заряда, барионного заряда, энергии и импульса. Я. р. могут протекать с выделением и с поглощением энергии Q, к-рая примерно в 106 раз превышает энергию, поглощаемую или выделяемую при хим. реакциях. Поэтому в Я. р. можно заметить изменение масс взаимодействующих ядер: согласно закону сохранения энергии, энергия Q, выделяемая или поглощаемая при Я. р., равна разности сумм масс ч-ц (в энергетич. ед.) до и после Я. р.

Сечение в выход Я. р. Сечения Я. р. а зависят от энергии ? налетающей ч-цы, типа Я. р., углов вылета и ориентации спинов ч-ц — продуктов реакции. Величина а колеблется в пределах 10-27—10-21 см2. Если радиус ядра R больше, чем длина волны де Бройля ч-цы l, то макс. сечение Я. р. определяется геом. сечениями ядер sмакс=pR2. Для нуклонов с энергией ?»10/A2/3 МэВ, l»R В области малых энергий l->R и сечение s определяется уже не величиной R, а значением l, напр. для медленных нейтронов sмакс»pl2. В промежуточной области энергии sмакс =pя(R+l)2.

Выход Я. р.— отношение W числа актов N Я. р. к числу ч-ц, упавших на 1 см2 мишени. Для тонкой мишени W=ns, где n — число ядер на 1 см2 поверхности мишени. Для медленных заряж. ч-ц Немало (10-3— 10-6), для ч-ц высоких энергий выход больше. Для нейтронов и p-мезонов выход может достигать 1.

Механизмы Я. р. Налетающая ч-ца, напр. нуклон, может войти в ядро и вылететь из него под др. углом, но с той же энергией (упругое рассеяние). Нуклон может столкнуться непосредственно с нуклоном ядра; при этом, если один • или оба нуклона имеют энергию, большую, чем энергия, необходимая для вылета из ядра, то они могут покинуть ядро без вз-ствия с др. его нуклонами (прямой процесс). Существуют и более сложные прямые процессы, при к-рых энергия налетающей ч-цы передаётся непосредственно одному или небольшой группе нуклонов ядра (см. ПРЯМЫЕ ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ). Если энергия, внесённая влетевшей ч-цей, постепенно распределится между мн. нуклонами ядра, то состояния возбуждения ядра будут становиться всё более и более сложными, однако через нек-рое время наступит динамич. равновесие — разл. яд. конфигурации будут возникать и распадаться в образовавшейся системе, наз. составным ядром. Составное ядро неустойчиво и через короткое время распадается. Если в нек-рых конфигурациях энергия одного из нуклонов окажется достаточной для его выброса из ядра, то составное ядро распадается с испусканием нуклона. Если же энергия сосредоточивается в нек-рых группах ч-ц, существующих в составном ядре короткое время, то возможно испускание альфа-частиц, тритонов, дейтронов и др. При энергиях возбуждения составного ядра, меньших энергии, необходимой для отделения от него ч-ц, единств. путь его распада — испускание g-квантов (радиационный захват). Иногда выброс ч-ц происходит до того, как установилось равновесие, т. е. до образования составного ядра (предравновесный распад). Разл. механизмы Я. р. отличаются разным временем протекания. Время протекания у прямых Я. р.— это время, необходимое ч-це, чтобы пройти область пр-ва, занимаемую ядром (=10-22 с). Ср. время жизни составного ядра достигает =10-15 — 10-16 с. При малых энергиях налетающих ч-ц осн. механизм Я. р.— образование составного ядра (за исключением Я. р. с дейтронами). При больших энергиях преобладают прямые процессы.

Хар-р зависимости сечений Я. р. 0 от энергии ? налетающих ч-ц также различен для разных механизмов Я. р. Для прямых Я. р. зависимость s(?) монотонна. В случае составного ядра, при малых ?, наблюдаются максимумы в энергетич. зависимости сечения, к-рые соответствуют уровням энергии составного ядра. В области больших энергий (=15 МэВ для ср. и тяжёлых ядер) уровни энергии составного ядра перекрываются и 0 в среднем монотонно зависит от ?. На этом фоне выделяются более широкие максимумы, соответствующие возбуждению аналоговых состояний ядер, а также гигантские резонансы, Время жизни т возбуждённого ядра связано с полной шириной Г максимумов соотношением: Г=ћ/t.

Особенности Я. р., идущих через образование и распад составного ядра,— симметричное угл. распределение вылетающих ч-ц («вперёд-назад» относительно направления налетающих ч-ц в системе центра инерции), максвелловский энергетич. спектр этих ч-ц (см. МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ) и одинаковость относит. вероятностей выходных каналов разных Я. р. с участием одного и того же составного ядра. Ч-цы — продукты Я. р., как правило, поляризованы, даже если пучок бомбардирующих ч-ц неполяризован. Если пучок поляризован, то наблюдается азимутальная асимметрия вылетающих частиц (см. ПОЛЯРИЗОВАННЫЕ НЕЙТРОНЫ), ОРИЕНТИРОВАННЫЕ ЯДРА).

Я. р. под действием нейтронов в большинстве случаев протекают с поглощением энергии Q. При Я. р. (n,p) для большинства ядер Q невелика (за исключением 3Н и 14N). Для Я. р. (n, a) в случае лёгких ядер Q также невелика (за исключением 6Li и 10В); для ср. и тяжёлых ядер небольшое количество энергии выделяется. Я. р., в к-рых образуется больше двух ч-ц, протекают с поглощением энергии, напр. для Я. р. (n, 2n) Q=10МэВ. Особое место занимает Я. р. деления тяжёлых ядер, к-рая сопровождается выделением большого количества энергии (см. ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА).

В случае медленных нейтронов осн. процесс практически для всех ядер — радиац. захват нейтрона — Я. p. (n, g), т. к. кулоновский барьер ядра препятствует вылету протонов и a-частиц. Исключение составляют 3Н, 14N, для к-рых осн. процесс (n, p), и 6Li, 10В, для к-рых преобладает Я. р. (n, a). Большинство ядер обнаруживает резонансный радиац. захват при ?n большем неск. эВ. С увеличением ?n уменьшается вероятность радиационного захвата нейтронов и увеличивается вероятность их упругого рассеяния ядрами —Я. р. (n, n). Когда ?n становится больше энергии первого возбуждённого состояния ядра-мишени (десятки и сотни кэВ), возможно неупругое рассеяние (n,n'). При ?n=1 —2 МэВ гл. роль играют процессы упругого и неупругого рассеяния, становятся заметными Я. р. (n, p) и (n, a). Когда ?n достигает 5—10 МэВ, преобладают Я. р. (n, 2n).

Я. р. под действием протонов, a-частиц, дейтронов и других ядер. Вз-ствию протонов с ядрами препятствует кулоновский барьер высотой ?0. Сечение s этих Я. р. имеет заметную величину начиная с ?р=0,5 ?0 и монотонно растёт. Для лёгких ядер Я. р. с протонами наблюдаются лишь начиная с ?р=неск. сотен кэВ, а для тяжёлых ядер — неск. МэВ. Вначале осн. Я. р.— радиац. захват (p, g), а также упругое (p, p) и неупругое (p,p') рассеяние. Для лёгких ядер s(?р) в области малых ?р носит резонансный характер, у средних и тяжёлых ядер s достигает заметной величины лишь в области энергий, где резонансной структуры нет. В области ?р=?0 наблюдается возбуждение небольшого числа аналоговых состояний. Я. р. (p, n) преобладает, если составное ядро имеет энергию возбуждения, достаточную для испускания нейтрона с энергией ?1 МэВ. При дальнейшем увеличении ?p конечное ядро может иметь энергию, достаточную для испускания второй ч-цы: наблюдаются Я. р. (p, 2n), (p, pn).

Для a-частиц кулоновский барьер ещё выше и достигает у тяжёлых ядер ?0=25МэВ. При такой энергии налетающей a-частицы энергия возбуждения ядра =20 МэВ, что достаточно для компенсации не только энергии связи вылетающего нуклона, но и для преодоления кулоновского барьера вылетающим протоном. Вследствие этого Я. р. (a, n) и (a, p) равновероятны. При увеличении ?a наиб. вероятной становятся Я. р. (a, 2n), (a, pn). Резонансная структура s(?a) наблюдается только у лёгких ядер и при относительно малых энергиях a-частиц. Продукты Я. р. (a, n) обычно b-активны, а для Я. р. (a, p) — стабильные ядра. Я. р. под действием дейтронов имеют наиболее высокий выход. Напр., в случае 9Ве (d, n) 10В при ?d=16 МэВ W=0,02 (для Я. р. с др. ядрами таких энергий W-10-3—10-6). Я.р. с дейтронами могут протекать с образованием составного ядра (путём расщепления дейтрона кулоновским полем ядра) и механизмом срыва (срыва реакция). Я. р. между легчайшими ядрами имеют заметный выход даже при малых энергиях налетающих ч-ц (W=1—10кэВ). Они могут осуществляться не только бомбардировкой ускоренными заряж. ч-цами, но и нагреванием смеси взаимодействующих ядер до темп-ры =107К (см. ТЕРМОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ).

Эфф. средством исследования ядра стали Я. р. под действием ч-ц высоких энергий, вплоть до сотен ГэВ, а также с участием мезонов, гиперонов и античастиц.

Протоны и более тяжёлые ионы, движущиеся слишком медленно для того, чтобы преодолеть кулоновский барьер, приближаясь к ядру, создают относительно медленно меняющееся электрич. поле, к-рое действует на протоны ядра. Ядро, поглощая эл.-магн. энергию, переходит в возбуждённое состояние, а налетающий ион теряет часть своей энергии. Кулоновское возбуждение ядер — одно из осн. средств изучения низколежащих коллективных состояний ядер.

Я. р. под действием g-квантов и электронов. При малых энергиях g-квантов они могут испытывать только упругое рассеяние. При энергиях, больших, чем энергия отделения нуклонов от ядра, осн. процессом становится поглощение g-кванта и испускание ядром нуклонов (см. ФОТОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ). Эл-ны, взаимодействуя с протонами ядра, также могут испытывать упругое и неупругое рассеяние и выбивать протоны из ядра. Исследование упругого рассеяния эл-нов позволило получить данные о распределении электрич. заряда и магн. момента в ядре.

Я. р. с тяжёлыми ионами. Для тяжелых ионов (Z>2) потенц. кулоновский барьер ?0 в Z раз больше, чем для протонов, и поэтому необходимо, чтобы энергия иона, приходящаяся на 1 нуклон ядра, превышала неск. МэВ (тем больше, чем больше Z мишени). Сечение s Я. р. с тяжёлыми ионами, обладающими энергией ?>1,4?0: s=pR2(1- ?0/?), где R»1,4(A11/3+A21/3), A1 и А2 — массовые числа взаимодействующих ядер. Это соответствует представлению о соударении двух заряженных чёрных шаров радиуса Л. При энергиях ? см. ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ). Налетающие ионы могут и не вызвать Я. р., а испытать упругое рассеяние в поле кулоновских и яд. сил. Угл. распределение ионов при упругом рассеянии (при l иона порядка расстояния макс. сближения с ядром) имеет дифракц. хар-р (чередование максимумов и минимумов). При меньших l дифракц. структура исчезает. Зависимость s(?) носит обычно нерезонансный хар-р. Исключение составляет упругое рассеяние. В энергетич. зависимости сечения упругого рассеяния 6Li на 6Li, 12С на 12С, 14N на 14N, и др. для ?=5—35 МэВ наблюдаются резонансы с шириной порядка неск. МэВ и более тонкая структура.

Я. р. с тяжёлыми ионами характеризуются большим числом выходных каналов. Напр., при бомбардировке 232Th ионами 40Ar с энергией 379 МэВ образуются ядра Са, Ar, S, Si, Mg и Ne. В случае Я. р. с тяжёлыми ионами наблюдаются Я. р. передачи нуклонов, передачи более сложных частиц и слияния. Я. р., при которых происходит передача малого числа ч-ц или малой части энергии, наз. мягкими соударениями. Их теория имеет много общего с теорией прямых реакций. Я. р., в к-рых происходит передача значит. массы или энергии, наз. жёсткими соударениями (глубоко неупругими процессами) .Угл. распределения продуктов этих Я. р. резко асимметричны: лёгкие продукты вылетают преим. под малыми углами к ионному пучку. Энергетич. распределение продуктов имеет широкий максимум. Кинетич. энергия продуктов Я. р. близка к высоте выходных кулоновских барьеров и практически не зависит от энергии ионов.

При глубоко неупругих столкновениях ядер образуется короткоживущая промежуточная система. Несмотря на обмен массой и энергией, ядра промежуточной системы сохраняют индивидуальность за счёт прочно связанных сердцевин. В результате жёстких соударений образуется много новых нуклидов. При ещё более тесном соударении образуется составное ядро. В таких Я. р. могут образовываться составные ядра с большими энергиями возбуждения (=100 МэВ) и угл. моментами (l=50). Я. р. с образованием составного ядра служат для синтеза трансурановых элементов (слияние ядер мишеней из Pb и Bi с ионами 40Ar, 50Ti, 54Cr, 55Mn, 58Fe). Напр., с помощью Я. р. 20482Pb(4018Ar, 2n)242100Fm был осуществлён синтез фермия.